Nederlands Radiogenootschap

(1)

Tijdschrift van het

Nederlands Radiogenootschap

DEEL 19 No. 6 NOVEMBER 1954

Secondary emission

by }. L. H. Jonker *)

Lecture delivered before the Nederlands Radiogenootschap on M ay 4th, 1954.

S U M M A R Y

In this p a p e r the following principal properties of seco n d ary emission are d ealt w ith : the secondary emission of metals, the seco n d ary emission of insulators, secondary emission as a function of the angle of incidence of the p rim a ry electrons, the energy distribution of the seco ndary elec

trons, a n d the an g u la r distribution of the secon d ary electrons. Som e p r o p erties can be q u alitatively understood b y m eans of a simple classical theory. A t the end some conditions for p ractical application of the seco n d a ry emission of metals, insulators an d sem i-conductors are discussed.

Introduction.

The phenom enon of secondary electron emission w as discovered b y C am pbell-S w inton in 1899. N o tw ith sta n d in g the fact th a t m any publications on the subject have a p p e a re d since — includ

ing a num ber of theories to explain the experim ental o b se r

vations — , there exists no th e o ry th a t is fully ex p lan ato ry . In this survey we will re stric t ourselves to a discussion of some of the principal p ro p erties an d w e shall give a simple th e o ry th a t explains these p roperties qualitatively.

The term secondarv emission is used w hen electrons or ions having a certain velocity hit m a tte r and release electrons from it. It is an interesting phenom enon from a physical point of view and an im p o rtan t one in electron-tube engineering. The secondary emission caused by ions, w hich p lay s an im p o rtan t p a rt in gas discharges, will not be d e a lt w ith h e r e ; it is a p h e

*) Philips R esearch L ab o rato ries, N .V . Philips' G loeilam penfabrieken, E in d h o v en -N eth erlan d s.

(2)

268 J. L. H. Jonker

nomenon quite different from th a t caused b y electrons. F u rth er, we shall deal w ith the seco n d ary emission from solids only, although seco n d ary electrons can be released in liquids and gases too. These solids m ay be m etals, insulators, sem i-conductors or composite surfaces.

In all electron valves electrons will w ith some velocity im

pinge on an electrode or insulator, w hich as a re s u lt will emit seco n d ary electrons. These secondaries will influence the original cu rren ts in the valve, and this will in m any cases distu rb its operation, as in triodes and tetrodes. I t m ay be n ecessary then to tak e m easures to reduce the harm ful effect, an d it w as for this reaso n th a t a th ird grid, the so-called su p p resso r grid, w as placed in the te tro d e, which thus becam e a pentode. O n the o th er hand, seco n d ary emission can be utilized for m any p u r

poses, e.g. in m ultiplying valves. In both cases a good k n o w l

edge of the p ro p erties of the phenom enon is desired.

The term " se c o n d a ry electrons" m ostly includes th ree c a te gories of electrons, viz.

1) electrons originating from the atom s of the b o m b ard ed s u b stance,

2) a small q u a n tity of p rim a ry electrons reflected elastically, i.e. w ith o u t losing energy,

3) p rim a ry electrons reflected w ith loss of energy.

The electrons of the first group are the tru e secondaries.

I hey received a sufficient am ount of energy from the p rim a ry electrons to escape from the surface. T heir energy can be much sm aller th a n th a t of the prim aries, so th a t more secondaries can be released th a n prim aries are falling on the ta rg et. T here is then a gain in the num ber of electrons ; not, of course, in e n e r

gy. The secondary-em ission coefficient <5 is defined as

$ - num b er of secondaries p er sec coming from the ta rg e t num ber of prim aries p e r sec falling upon the ta rg e t seco n d ary cu rren t I s

■1 1 •

p rim a ry c u rren t Ip

This d can thus be g re a te r th a n I. I t is in m ost cases inde

pen d en t of the p rim a ry c u rren t Ip .

W e will first concentrate on the seco n d ary emission of metals, w hich is the b e st know n.

The secoyidary emission o f metals.

A p rim a ry beam falling upon a ta r g e t can be ch aracterized b y three q u a n titie s :

(3)

Secondary emission 269

1 )

2

⁾

3)

Fig. 1.

Beam of prim ary electrons falling upon a target. Ip = strength of current, z Vp — energy of the electrons in the beam, v = angle of inci

dence.

the value Ip of the electron current,

the energy eVp of the electrons in the beam,

the angle of incidence v b etw een the beam and the norm al on the ta rg e t (fig. 1).

It is interesting to know how (5 d e pends on these quantities, an d to this aim a num ber of m easuring- m ethods have been proposed. W e will describe schem atically one of the m ost em ployed, w hich is know n as the cen

tral-field me th od.

W i t h this m ethod (fig. 2) a small plate P of the substance to be investi

gated is placed in the centre of a m etal collector electrode C and struck by a thin electron beam coming from the electron gun G. The energy of the electrons in the beam is eV P, if e is the electronic charge and Vp the potential of the p late w ith re sp e ct to the cathode of the electron gun. The seco n d ary electrons from P will all be collected b y C if the p o ten tial Vc of C is sufficiently higher th a n Vp. W h e n keeping

the potentials Vp and V c constant, m aintaining the position of the ta rg e t P w ith resp ect to the beam, i.e. keeping v constant, and varying Ip, I s a p p e a rs to v a ry in the same ratio as Ip, w hich m eans th a t d is independent o f Ip . B y v a r y  ing Vp and keeping Vc — Vp and v constant, d can be m easured as a function of

Vp. W e will first consider d = f ( Vp) w h en v = o .

This curve is depicted in fig. 3 and show s a maximum dm , w hich can be explained as follows. The p e n e tra tio n d ep th of th e p rim a ry electrons will increase w ith increasing Vp. N o w it follows from th e o ry and experim ents th a t the g re a te r p a r t of the secondaries is released a t the end of the prim aries' p a th

seco n d ary emission. C electron gun, P target, C spherical collector electrode.

(4)

270 J. L. H. Jonker

in the metal. A t high values of Vp, therefore, the secondaries have to tra v e l a longer w a y through m a tte r before reaching the

G eneral shape of the curve <5 = f (Vp) of metals w hen v — 0 (S = ratio of seco n d ary to p rim a ry cu rren t, Vp — voltage b y w h ich the p rim a ry electrons h av e been a c

celerated). T h ere is a m axim um dm a t Vp — Vpm.

surface, so th a t th e y have a g re a te r chance of being absorbed.

A p p a ren tly , the increase in ab so rp tio n prevails over the increase in production beyond the value Vpm, so th a t d decreases there.

From these considerations it will be clear th a t d will be g reat if the ab so rp tio n coefficient of the m etal is small for the slow secondaries an d if the energy loss is g re a t for the rap id p ri

maries. E xperim ents sh o w : the g re a te r the density of the metal, the g re a te r d, which gives an indication th a t the energy loss of the ra p id prim aries depends more on the den sity of the m etal th a n the ab so rp tio n of the slow secondaries does, for otherw ise the d of all m aterials w ould be the same.

The p e n e tra tio n d ep th of the prim aries m ay, for instance, be of the o rd e r of 10 to 20 atom lay ers a t Vp = 500 volts; it is evident th a t it will be g re a te r for lithium th an for lead, the la tte r having the g re a te r density.

T heoretical considerations and m any experim ents have show n th a t a change in the w o rk function, w hich in therm ionic emis

sion p lay s a g re a t p a rt, has little influence on seco n d ary emis

sion. B y applying a m onoatomic la y e r of sodium the w o rk func

tion of clean tungsten is decreased from 4.52 volts to ab o u t 2.2 volts; its seco n d ary emission will then increase b y only 60°/0, b u t the therm ionic emission b y a facto r IO6. This can be u n d e r

(5)

Secondary emission 271

stood from the fact th a t for seco n d ary electrons it is much easier to overcome the w o rk function, th eir average energy (2 —lO e V ) being much g re a te r th a n th a t of the thermionic elec

trons ( ^ o . l eV ). If the covering la y e r is thick, how ever, sec

ondaries will also or exclusively be released in this layer, and then d m ay change considerably.

In the same w a y it is com prehensible th a t different c ry sta l faces show no considerable differences in <5. F u rth e r, no d ep e n d ence of d upon te m p e ra tu re has been observed, save for small jumps a t the m elting-point.

The secondary emission o f insulators.

The S- Vp ch aracteristic of insulators has the same shape w ith a maximum as th a t of m etals. It is, of course, not m eas

ured statically, b u t w ith a dynam ic pulse technique which w e shall not describe here. If dm is less th a n I, more electrons will arive on the insulating ta r g e t P (fig. 2) th a n leave it, for every positive value of Vp. The surplus will accum ulate on the insulator and reduce Vp until it has a tta in e d zero value, for which no prim aries can reach the ta r g e t a n y longer. So there is one stable potential of the ta rg e t only, viz. Vp = O, if S m < 1 .

T here are more possibilities if dm is g re a te r th an I . In th a t case d = 1 for tw o values of Vp , sa y V an d Vp* (fig. 4). If the initial value of Vp lies b e tw e en o an d Vpx, so th a t fi is <C I, the excess of prim aries over secondaries will reduce Vp to zero.

If Vp lies initially b etw een Vpx and Vp2 (d I), more electrons

Fig. 4.

To the beh av io u r of an insulating secon d ary em ittei.

(6)

272 }. L. H. Jonker

wi II Ie ave P th an fall on it, and Vp will increase until it p ra c  tically equals the p o ten tial V c of the collector electrode.

thus ad o p ts the value Vcy so th a t it can be ad ju sted b y a d  justing Vc . This is, how ever, possible for values of Vc up to

^ Vp2 only. F o r if Vp becomes > Vp2t d drops below unity (fig- 4), so th a t an excess of prim aries will reduce V , until Ö has become ^I again. The insulator cannot therefore m aintain potentials g re a te r th a n the maximum p o ten tial Vp2, and conse

q uently the prim aries cannot hit the ta r g e t w ith an energy > e Vp2.

The se phenom ena in seco n d ary emission of insulators are applied in cath o d e-ray tubes. To ensure a b rig h t luminescence ol the fluorescent screen, the electrons bom barding it m ust have a high energy e Vp, so th a t a high p o te n tia l Vp of the screen is required. The fluorescent substance (called phosphor) being an insulator, its seco n d ary emission is utilized to provide this

high p o ten tial (fig. 5). To this aim the conic w all of the ca th o d e-ra y tube is m ade con

ducting and used as a collector electrode, to w hich a high p o ten tial Vc can be applied. The screen, as an insulator, will a d o p t this p o ten tial if its dm ^I and Vpx< Vp < Vp2f i.e. Vpj < Vc < Vp2. C a re m ust be ta k e n th a t V c should not become Vpj, for ö becomes <C I then an d Vp drops to zero, so th a t no p rim a ry electrons can reach the screen an y more and the tube stops w orking.

F o r a b rig h t luminescence of the screen, an en erg y e Vp e Vp2 of the beam elec

tro n s m ay be required. A s w e have seen above, this will n ever be achieved b y in

creasing Vc still fu rth er. In this case the use of seco n d ary emission is avoided an d the screen is covered w ith a thin m etal film perm eable to electrons, as a conducting la y e r to w hich any given p o ten tial can be applied (“m etal backing"). The electrons lose some energy in the film, how ever.

To avoid the harm ful effect of seco n d ary emission in cam era tubes for television, tubes have been developed w h ere Vp of the scanning beam is k e p t below the value Vpz in the d~ Vp ch aracteristic of the image screen, so th a t the image screen is stabilized a t cathode p o ten tial b y the scanning beam. A tube in which this principle has been realized is the orthicon.

secon d ary emission in ca th o d e -ra y tubes.

(7)

Secondary emission 273

Secondary emission as a function o f the angle o f incidence o f the p rim a ry electrons.

W e shall now consider b = f (y), w ith c o n stan t Ip and I p . This function can be m easured b y turning the ta rg e t around an axis

Fig. 6.

O b liq u e incidence of the p rim ary beam.

Fig. 7.

6 as a function of the angle ol inci

dence v of the p rim a ry beam.

6 = f ( Vp) for a smooth an d for a rough surface, w ith v as a p aram eter. F o r the smooth surface both Sm an d Vpm increase

w ith increasing v.

p erp en d icu lar to the prim a r y electron beam . If the m ean distance the second

aries have to tra v e l through m a tte r before reaching the surface is h a t norm al incidence (v = o), it will be h cos v <Ch a t oblique inci

dence (fig. 6), so th a t the ab so rp tio n chance will then be sm aller and, consequent- ly, b g re a te r (fig. 7). W d th increasing v, b o th bm and Vpm will increase (fig. 8*), u p p e r curves). This holds, how ever, lo r a v e ry smooth surface only. If the surface is not quite smooth, b will be less d ep en d en t on v (fig. 8, low er curves). A v e ry rough

*) F ro m H . Bruining, P h y sica 3

,

¹⁰⁴⁶^{^—} ¹⁰⁵²^, ¹⁹³⁶^.

(8)

274 J. L. H. Jonker

or porous surface, e.g. a surface covered w ith soot, can have a d 4 times as small as the sm ooth surface. This occurs because such a rough surface has a lab y rin th in e structure. As the sec

ondaries re p e a te d ly collide ag ain st the w alls of the lab y rin th , the m ajority of them are recap tu red . M o reo v er, there is p ra c tically no field stren g th in the la b y rin th holes th a t can d ra w them out. This “la b y rin th effect” is applied in electron valves to reduce harm ful seco n d ary emission b y covering the elec

trodes w ith porous m aterials, such as soot.

The energy distribution o f the secondary electrons.

The seco n d ary electrons possess a certain energy e Vs and a

E n e rg y distribution of the seco n d ary electrons. T h ere are three groups of “s e c o n d a r ie s ’: I elastically reflected p rim ary electrons, I I p rim a ry electrons reflected w ith

loss o f energy, I I I slow true seco n d ary electrons.

travelling-direction, w hich will be d e a lt w ith next. M e a s u r e m ents show the existence of 3 energy groups m entioned in the introduction an d depicted in fig. 9. Among the to ta l num ber N of “se c o n d a ry ” electrons there are

1) a num ber N j of p rim a ry electrons reflected w ith o u t losing energy, the so-called elastically reflected electrons, / in fig. 9, 2) a num ber N // of p rim a ry electrons reflected w ith loss of

energy, I I in fig. 9,

(9)

Secondary emission 275

a num ber N m of slow true seco n d ary electrons, i l l in

fig. 9.

N = Nj- + N u 4 N/f[. The energy distribution of group I I I is not unlike a M ax w ellian distribution.

The shape of the curve in fig. 9 is not the same for different values of e Vp . W i t h increasing e Vp, N / initially decreases and N m increases. A t v e ry high values of e V pt 5° ke V or so, N jj

increases and N / / / decreases w ith increasing e V p. A t v ery low values of s V p , e.g. 25 eV , there are alm ost exclusively elec

trons of group / . The m ost probable energy of the tru e second

aries depends on the m aterial b om barded and am ounts to 2 —lO eV , th a t is much more th an th a t of thermionic emission (oxide- coated cathode : o. 1 eV).

The num ber R of ra p id reflected electrons having an energy betw een 0.8 e V p and e Vp often show s a maximum (0.2 iV to 0.3 N ) for m etals a t v e ry low e V p ( ^ y e ^ V ) and decreases for higher values of e V p (fig. 10). The disturbances th a t these rap id r e  flected electrons can cause in electron valves are being still fu rth er investigated a t present. H av in g an energy of the same o rd e r as the p rim a ry electrons, th e y can p e n e tra te w h e re v e r the prim aries can.

In group / th ere are electrons w ith discrete energies (peaks).

Fig. 10.

I f N = total n u m b er of “s e c o n d a ry ” electrons and R = n u m b e r of rap id reflected electrons having an energy b e tw e e n 0.8 z Vp and £ V/>, then the ratio R / N as a function of e Vp often show s a m axim um for m etals a t v ery low s Vp an d decreases for

higher values of e V p .

(10)

276 J. L. H. Jonker

This is due to the fact th a t there are reflected p rim a ry elec

trons th a t have lost one or more q u a n ta (fig. 9) :

The angular distribution o f the secondary electrons.

W e m easured the angular distribution of the seco n d ary elec

trons w ith the aid of a tube in which a cage as a probe can be m oved along a slit in the sp h e r

ical collector C in fig. 2, i.e. w ith its axis u n d er different angles to the ta r g e t P. W e found th a t with a smooth surface ( 1 ) the d istrib u tion of the secondaries belonging to groups I I and I I I p ractically sa tis

fies L a m b e rt's cosine law (fig. 1 1 ), an d th a t is independent of the direc

tion of the p rim a ry beam. I t is evident th a t th ere is little second

a r y emission in the directions at small angles to the surface, as in these directions the secondaries m ust tra v e l long p a th s in m a tte r to reach the surface and therefore are v e ry liable to absorption.

F o r a rough soot-covered surface we found deviations from the cosine law (2).

Theory o f secondary emission.

To get an insight into the p ro p e rties of seco n d ary emission d e a lt w ith in the above sections, w e p ro p o sed a simple th e o ry (3) , sta rtin g from the following suppositions.

1) The energy loss of the p rim a ry electrons will be given by W h id d in g to n ’s law , th eo retically calculated and experim en

ta lly verified for high values of e Vp £ VI) : (eVxy = ( e Vpy - a x ,

w h ere e Vx is the energy of the p rim a ry electrons w hen th e y have covered a distance x in m atter, and a is a constant. From this law follow s the maximum p en etratio n d ep th x m of the prim aries b y p utting e V x = 0.

2) The production of seco n d ary electrons dz* over a distance Ax in m a tte r is p ro p o rtio n al to the en erg y loss of the p ri

m a ry electrons over d ,r :

Fig. 11.

T he an g u lar distribution of the secondary electrons of the groups I I an d I I I of fig. 9 for m etals resem bles the cosine distribution oi L am b ert, for all directions

of the p rim a ry beam .

(11)

Secondary emission 277

d is = - K L d (eV x) = - K Z p d (e- - ^ d.r a x

(ƒ = p rim a ry current, K is a constant).

3) All secondary electrons are released w ith the same initial velocity and w ith an isotropic initial distribution.

4) The seco n d ary electrons are not liable to energy lo s s ; th e y are subject to an ab so rp tio n law

only, indicating th a t a seco n d ary cu rren t in m a tte r will decrease from iQ to i s w hen the secondaries trav el a distance l in it; a (alpha) is a constant.

Com bining these suppositions w e find, if 0 is the angle b e tw een the norm al on the ta r g e t an d the direction ol emission of a seco n d ary electron (fig. 1 2 ), b y first integrating w ith resp ect

to 0 b etw een the limits O and n12 over a hem isphere (see fig. 1 2 ) and th en w ith re sp e ct to x b etw een the limits o an d x m> a m nversal function

V //7 7 7

A = f

B

o

in which A — and

B

CI I COS V

w ith Cx and C2

Fig. 12.

To the calculation ol d.

C2 \ COS V

depending on the m aterial. This means th at, theoretically, the d-e Vp curves of all m aterials an d lo r all angles v of incidence of the p rim a ry beam can be m ade to coin

cide as one universal curve b y dividing the abscissae and o rd i

nates b y the rig h t facto rs B an d A . The shape of this calcu

lated universal curve is as given b y curve / in fig. 13.

W e have show n (4), b y com paring the shapes ol a num ber of d- Vp curves of different m aterials m easured b y various authors, th a t m any m aterials indeed satisfy a universal curve.

This experim ental universal curve, how ever, has the shape of curve IT in fig. 13, i.e. w ith a maximum th a t is less pronounced th an th a t of the theoretical curve /. This can be understood from the fact th a t we supposed e Vs to be a co n stan t (suppo-

(12)

278 J. L. H. Jonker

sition 3), which q u a n tity actu ally w ill sp read and thus b ro ad en the maximum ( Cx and C2 not in d ep en d en t of eVs).

A num ber of curves published in lite ra tu re did not fit the experim ental universal curve. These deviations m ay be ascribed to the difficult m easuring technique, as, e.g., m aintaining a clean ta rg e t surface. A contam inated or composite surface will 3neld a S- Vp curve being the sum of tw o or more shifted universal curves (4).

T heoretically and_%s universal function

Fig. 13.

experim entally

Ô _ f (^e VP

- = f

A B

the existence of one w a s found, in w hich

1 G]/<

A = ^

^ ~ COS V

pending on the curve,

an d B — C2ycos /--- w ith Ci and C2 de-1 v

ta rg e t m aterial. / calculated universal I I experim ental universal curve.

S tartin g from the above assum ptions, the an g u lar distribution of the secondaries could also be calculated, and it a p p e a re d to be in good accordance w ith the experim ents (3).

The classical em pirical th e o ry given here does not explain th e releasing-m echanism of se co n d ary electrons. If the conduc

tion electrons in a solid could be considered as a free-electron gas and the interaction of the seco n d ary electrons w ith the o th er conduction electrons could be neglected, very few second

aries wou id be able to move in the opposite direction of the prim aries. This is possible only because the lattice electrons

(13)

Secondary emission 279

are to some ex ten t bound to the lattice ions. M a n y observations have been made showing the influence of the atomic stru ctu re of m a tte r and the quantum n atu re of the energ3r tra n s fe r upon the phenom enon of seco n d ary emission. The quantum n atu re of the decrease of p rim a ry energy, for instance, w a s show n by

H ilsch (5) (/, fig. 9).

The classical experim ents of D avisson and G e rm er (6) con

cerning the an g u lar distribution of the reflected electrons reveal the influence of the atomic stru ctu re of the c ry s ta l b y showing interference of electrons reflected b y different cry stal faces. The same holds for the fine stru ctu re in curves giving the relation betw een the num ber of reflected or secondary electrons and the p rim a ry energy. S tern g lass (7) has show n a relation b etw een dm, i.e. indirectly the yield of seco n d ary electron production, and the atomic shell structure.

All these observations point to the fact th at, for a good com prehension of the mechanism of secondary emission, q u an tum mechanics are needed. Frohlich, W o o ld rid g e and others made efforts to this aim. W o o ld rid g e (8) used B loch’s atom model. H is acceptable result is th a t a t r a th e r low e V p the v a  lence electrons are exclusively responsible for the production of the secondaries, and th a t the electrons in the inner shells contribute b u t v ery little to it. M a th e m atica l difficulties and insufficient physical d a ta , how ever, are the reason w h y theories based on quantum mechanics, as well as the above classical theory, can explain some p ro p erties q u alitativ ely only. O u r know ledge of the interaction of rap id electrons w ith m a tte r is too incomplete and will a t first have to be extended.

F o r practical applications of secondary emission the following should be rem em bered.

1 ) M e ta ls possess a r a th e r low d,n , varying inversety w ith d en sity from dm = 0-5 Vp — 85 volts for lithium to 6m = 1.46 a t Vp = 800 volts fo r gold. To obtain v e ry low values of d, the m etals can be covered w ith a conducting porous la y e r of, e.g., soot or platinum black, which can reduce d to a b o u t j of its original value. B y the lab y rin th effect, the m ajority of the slow electrons can then no longer reach the surface.

2) F o r insulators S,„ varies from 1 .5 to IO, w ith sometimes very high values of t y 2: 10 — 20 k V . An insulator frequently

(14)

used for screens in c a th o d e -ra y tubes is the fluorescent m aterial willemite (.Zn2 S t0 4).

3) F o r m etals covered w ith thin semi-conducting la y e rs (ox

ides, salts), dm can also have high values (i —io). I t is p ro b ab le th at, as a resu lt of the th erm al tre a tm e n t and the electron bom bardm ent, free m etal atom s are form ed, which im prove the conductivity (sem i-conductors). These surfaces are applied w here a high d is required, as in m ultipliers (M gO on A g, Cs20 on A g). W h e n bom barded, how ever, th e y are to some e x ten t sensitive to the electron- beam density, so th a t instabilities can arise and d decrease.

P ro b a b ly the passag e of electrons changes the stru c tu re of the layer.

If the covering la y e r has a high resistance due to, e.g., a w oolly stru ctu re, the surface will get a g re a t positive charge w hen $ ^ > I . This charge causes over the thin la y e r a high field strength, so th a t cold emission from the u n d e r

lying m etallic la y e r is generated. B y this so-called M a lte r effect extrem ely high d’s can be obtained, e.g. d = ^IOO for a 0.2 fx A l20 3 layer. I t m ay be doubted, how ever, w h e th e r this phenom enon m ay still be classified u n d er seco nd ary emission. C o n tr a r y to o rd in a ry se c o n d ary emission, it p re sents inertia (time d elay of o rd in a ry sec.em. <C ^{I O -11} sec).

As we have seen, some of the principal p ro p erties of second

a r y emission can be un d ersto o d from a simple th eo ry. Still, how ever, there are m any unexplained phenom ena, n o tw ith s ta n d ing the abundance of experim ental resu lts obtained during the la st th irty y e a rs.

280 J. L. H. Jonker

(15)

Secondary emission 281

B O O K S A N D A R T IC L E S O N S E C O N D A R Y E M IS S IO N : R. K o H a t h , Phys. Zeits. 38, 202—224, 1937.

H. B r u i n i n g , Die Sekundär-Elektronen-Emission fester Körper, Springer, Berlin, 1942.

K. G. M c K a y , Advances in Electronics I, 65— 130, 1948.

D. A. W r i g h t , Semi-conductors, Menthuen, London; W iley, N ew York; 1950.

H. B r u i n i n g , Physics and applications of secondary electron emission, Per

gamon Press Ltd, London, 1954.

R E F E R E N C E S

1) J. L. H. J o n k e r, Philips Res. Rep. 6, 372—387, 1951.

3) J. L. H. J o n k e r. Philips Res. Rep. 7, 1—20, 1952.

5) R. H i l s c h , Zeits. f. Physik 77, 4 2 7 -4 3 6 , 1932.

6) C. D a v i s s o n and L. H. G e r m e r , Phys. Rev. 30, 705—740, 1927.

7) E. J. S t e r n g 1 a s s, Phys. Rev. 80, 925—926, 1950.

8) D. E. W o o l d r i d g e , Phys. Rev. 56, 562—578, 1939.

(16)

(17)

December 1954 ^ Deel 19 ^ N o 6 283

Thermische emissie

door A .V e n e m a * )

Voordracht gehouden voor het Nederlands Radiogenootschap op 4 Mei 1954

S U M M A R Y

T h e introduction deals w ith the principles of therm ionic emission. T he calculation of the w o rk function given by S c h o ttk y is explained and the influence of ad so rb e d layers on the w o rk function is discussed. The R ic h a rd so n form ula is given an d the principles of the m easurem ent of the w o rk function by m eans of this equation are m entioned.

A short survey of the technically used em itters is given w ith figures ab o u t the c u rre n t density in d ep endence upon the tem p eratu re. Also the therm al efficiency of the different em itters is discussed.

T hen the problem of the long life tubes is tre a te d m entioning e.g. the w o rk of M e ts o n on gas influence an d of Eisenstein on interface.

A criticism on the oxyde cathode for special tubes follows w h ich results in explaining the a d v a n ta g e s of a m etal cathode. H o w e v e r the clean m e

tals w h ich can be used have a high w o rk function, an im provem ent is achieved b y using tungsten covered w ith b ariu m a n d some oxygen.

In conclusion the Philips D isp e n se r C a th o d e s w o rk in g along this p rin ciple are discussed. The oldest one is the L -cathode. N e w e r types are the im p reg n ated cathode and the p ressed cathode. L a rg e cu rren ts can be d r a w n from these cathodes a n d th ey sh o w a very good resistance against poisoning. In addition there are other a d v an tag es w h ich all m etal cathodes h a v e : a good resistance again st high energy ions, again st strong electrical fields a n d a w ell defined surface.

1 . D e therm ische emissie is een o n d erw erp , w a a ro v e r de la a ts te tientallen ja re n een groot a a n ta l publicaties zijn v e r

schenen, die daarm ee getuigenis afleggen van h et vele w erk, d a t op dit gebied w erd gedaan. D it w e rk is gedeeltelijk uitgevoerd in de la b o ra to ria van grote concerns, w elke direct practisch b e

lang h adden bij dit onderzoek, om dat immers de technische to e passing van de therm ische electronenem issie van enorme b e tekenis is. U ite r a a r d heeft deze toepassing in een a a n ta l geval

len de richting van h et onderzoek bepaald, m a a r om dat fu n d a

mentele kennis een v o o rw a a rd e is voor h et in de hand hebben van het productieproces, is aan het fundam entele onderzoek steeds een

*) N a tu u rk u n d ig L a b o ra to riu m N .V . P h ilip s’ G loeilam penfabrieken, E in d hoven, N e d e rla n d .

(18)

284 A. Venema

p la a ts ingeruimd gew eest. H e t is ech ter niet alleen op de la b o ra to ria d er direct practisch belanghebbenden, d a t onderzoe

kingen op dit gebied zijn gedaan, ook enkele universiteitslabo- r a t o n a hebben zich grondig met deze stol bezig gehouden.

H e t zal geen verw ondering w ek k en te zien, d a t hier het fu n d a mentele onderzoek v o o raan sta a t. M e n k an daarbij vooral denken aan enkele A m erikaanse universiteiten, zoals de Uni- v ersity of M issouri, de C ornell U niversity en ook het M as- sachusetts In stitu te of Technology.

H e t gebied, d a t door het onderzoek over therm ische emissie in de la a ts te ja re n is bestreken, is nogal omvangrijk. E r kan dan ook geen sp rak e van zijn, in deze v o o rd ra c h t een min of m eer volledig overzicht d a a ro v e r te geven. D a a ro m is er de voorkeur a a n gegeven, om na een algemene inleiding over het w ezen d er therm ische emissie tw ee bijzondere k an ten w a t u it

voeriger te behandelen.

D a t bij de keus van deze k a n te n de a a rd van het gezelschap, w a a rv o o r deze v o o rd ra c h t gehouden w erd, van invloed is ge

w eest, sp re e k t vanzelf. H e t v e rh aa l zal aldus opgebouw d zijn : a. algemene beschouw ingen

b. levensduurproblem en bij o x y d ek ath o d en c. dispenser-kathoden.

2. Algem ene beschouwingen

2.1 D e t h e r m i s c h e e l e c t r o n e n e m i s s i e kom t to t stand, d o o rd a t een deel van de electronen w elke zich in een m etaal of halfgeleider bevinden een zo grote energie heeft, d a t ze de geleider of halfgeleider kunnen verlaten. Bij de berekening van de grootte van de emissie krijgt men b lijk b aar te m aken m et tw ee problem en, geform uleerd in deze v r a g e n :

a. hoe groot m oet de energie van h e t electron zijn om de em itterende stof te kunnen v e rla te n ;

b. als deze energie bekend is, hoe groot is d an h e t a a n ta l electronen, d a t deze of een grotere energie bezit.

D e b ean tw o o rd in g van de tw eed e v ra ag is aanzienlijk ge

m akkelijker dan die van de eerste. M e n k an zeggen, d a t de tw eed e v raag q u a n tita tie f te b e a n tw o o rd e n is, de eerste a priori slechts qualitatief. D a n k zij h et goed te berekenen v e r

b an d tussen h et a a n ta l geëm itteerde electronen en de benodigde energie is ech ter m et behulp van h e t experim ent een goede b e paling van de vereiste energie mogelijk.

(19)

Thermische emissie 285

2.2. D e grootte van de vereiste e n e r g i e w o r d t altijd aan - gegeven met behulp van de p o tentiaalsprong, die h et electron te nemen krijgt bij het verlaten van het m etaal. D eze p o ten tiaalsp ro n g w o rd t de u ittre e p o ten tia a l genoemd en m eestal a a n gegeven met cp. D e energie, die het electron minstens moet hebben om het m etaal te verlaten, is dus ecp. (e = lading van het electron).

2.3. D e u i t t r e e p o t e n t i a a l w o rd t b e p a ald door de eigen

schappen van het m etaalro o ster. M a a r aangezien het in het bijzonder te doen is om te zien w a t er g eb eu rt aan h et o p p e r

vlak (vaste sto f)-d a m p , of w a t vrijwel op hetzelfde neerkom t (vaste stof) - vacuum, moet men er rekening mee houden, d a t de toestand d er ionen d a a r w el een andere k an zijn dan in het inwendige. E r kunnen polarisatieeffecten optreden, w elke a a n leiding geven to t de vorming van een dipoollaag, die natuurlijk de u ittre e p o ten tia a l beinvloedt. N ie t alleen door deze effecten kunnen dipoollagen aan het o p p erv lak aanw ezig zijn, dit kan ook gemakkelijk gebeuren door ad so rp tie van vreem de ionen, atom en of moleculen. D e g ead so rb eerd e lagen oefenen een zeer sterk e invloed uit op de u ittreep o ten tiaal. Hij kan er door v e r

groot w orden, w a t b.v. h et geval is als negatieve ionen zijn g eadsorbeerd, hij zal verkleind w o rd en in het geval dat men met positieve ionen te m aken heeft. D e dipoollaag die o n ts ta a t w o rd t gevorm d door het ion en zijn door inductie verkregen spiegelbeeld, een verschijnsel d a t voor h et electron nog n a d e r zal w o rd en toegelicht.

N u k an de a a rd van de dipoollaag van geval to t geval zeer verschillend zijn en voor het vaststellen van de invloed er van op de 99 moet men daarom ieder geval afzonderlijk bezien. O v e r de invloed van het m etaalro o ster, zoals h et in het inwendige b e sta at, kan men nog w el iets m eer algemeens zeggen.

2.4. V erschillende onderzoekers hebben golfmechanische b e r e k e n i n g e n uitgevoerd, w a a rv a n de re su lta te n een vrij goede overeenstem m ing vertonen m et de experim enteel gevonden resulaten [1]. E r zal hier een eenvoudige afleiding gegeven w o r den, die van S c h o t t k y [2] afkom stig is en die een b e tre k k e lijk duidelijk beeld geeft van w a t er a an h e t oppervlak m et het uittred en d e electron gebeurt.

Z o als bekend is, oefent een geleider, die op enige a fsta n d van een electrische lading is opgesteld, op deze lading een

(20)

286 A. Venema

k ra c h t uit. Is de geleider begrensd d oor een p la t vlak en v e r

d er oneindig v er uitgestrekt, dan k an men laten zien, d a t de k ra c h t die de genoemde lading van die geleider ondervindt, dezelfde is als w a n n e er er een geinduceerde lading van dezelf

de grootte en h et tegengestelde teken op een bepaalde p la a ts aanw ezig w as. D eze p la a ts ligt op de loodlijn, w elke men kan neerlaten van het p u n t w a a r de lading zich b evindt op h et grensvlak, op een a fsta n d a c h ter dit vlak, die gelijk is aan die, welke de lading er voor ligt. M e n sp re e k t dan ook w el van de b eeld k rach t die de lading ondervindt. D e n k t men zich dus een electron, d a t zich op een a fsta n d ;r van een m etaal bevindt, dan ondervindt dit electron een a a n tre k k e n d e k rach t, die ge

geven w o r d t door

K = -

( 2 * y O )

D e v eld sterk te, tengevolge van de b ee ld k ra c h t is dus

( 2 )

4 x

D e b eeld k ra c h tp o te n tia al b e d ra a g t dan

V = + - ? — (3)

4 x

V o o r x = O zou de p o te n tia al oneindig groot w orden, m a a r dan g a a t h e t gegeven beeld niet m eer op. V o o r zeer kleine afstan d en m ag men immers h et m etaal niet m eer als een homogene ge

leider beschouw en. S c h o ttk y la a t nu van een zekere a fsta n d x 0 af de p o ten tiaal m et a fn e mende x lineair toenemen, en w el volgens de raaklijn in x 0 a an de potentiaalkrom - me (3). M e n b e rek e n t d an voor de p o ten tiaal tussen x = o en x = x 0:

V = + — --- V * (4) 2 ^{X o} 4 ^{X o}

zo d at men ziet d a t op de p la a ts x = o de p o te n tia al n w o r d t

V

Fig. 1.

B e e ld k ra c h tp o te n tia a l volgens S ch o ttk y V = + - ^ ~ (5) 2 Xa

(21)

Thermische emissie 287

In fig. 1 is h et verloop van de b eeld k rach tp o ten tiaal- volgens (3) en (4) voorgesteld. Als w a a rd e van Vx —0 is gekozen 4,5 V .

Als dipoolm om enten niet een sterke invloed hebben, moet men voor de u ittre e p o ten tia a l iets v e rw ac h te n d a t overeenkom t m et (5). H ierin zal x 0 van de orde m oeten zijn van de atoom- afstand. M e n zou dan de conclusie m oeten tre k k e n d a t m etalen, w a a rin de ato o m afstan d klein is een grotere u ittre ep o ten tia a l laten zien dan die w a a r deze a fsta n d g ro te r is. D it blijkt in

d e rd a a d het geval te zijn.

U it (5) volgt:

<p = V o lt (6)

x 0

D a a r x 0 enige malen IO-8 cm is, v e rw a c h t men voor de u ittre e  potentiaal dus enkele volts.

L angs experim entele w eg heeft men voor de m etalen de u it

tre ep o te n tia a l bep aald . Z o heeft men b.v. voor W gevonden 4,54 V , voor P t 5,36 V , voor T a 4,13 V , voor M o 4 24 V , voor

B a 2,52 V en voor C s 1,93 V .

H e t ligt voor de hand te veronderstellen, d a t de u ittre e p o te n tia a l niet voor alle k ristalv lak k en de ze lfde zal zijn. V o o r W en Ag zijn hierover m eetresultaten, die in d e rd a a d laten zien d a t er soms vrij grote verschillen in 99-w a a rd e n kunnen v o o r

komen [3].

2.5 V ervolgens is het de moeite w a a r d te zien, hoe g e a d s o r b e e r d e l a g e n , dan k zij hun dipoolw erking de u ittre e p o te n tia al beinvloeden. D it is technisch van groot belang, zoals stra k s duidelijk zal w orden. Begonnen zal w o rd e n m et de bespreking van enige voorbeelden w aarbij positieve ionen w o r den g eadsorbeerd, d a a rn a zal nog de ad so rp tie van een neg a

tief ion w o rd e n beschouw d.

2.5.1. A d so rp tie van C s aan W . C s-m e ta al heeft bij k a m e r

te m p e ra tu u r een d am p d ru k van 5*IO_6mm* M e e t men nu de emissie van een W d ra a d , die in een buis m et C s-m etaal is op

gesteld, d an vindt men een w a a rd e , die w ijst op een u ittre e p o te n tia al van 1,4 V , w elke dus veel kleiner is dan die van W zelf (4,5 V). L a n g m u i r en K i n g d o n [4] hebben dit probleem het e e rst uitvoerig b estu d eerd en een a a n ta l belangw ekkende verschijnselen gevonden. H e t blijkt b.v. d a t bij voldoende hoge te m p e ra tu u r de emissie w e e r b e a n tw o o rd t a an een uittreepo-

(22)

288 A. Venema

ten tiaal van 4,5 V , zo d at men d a a r b lijkbaar m et een schone W - d r a a d w e rk t. D e Cs-ionen, die bij lage te m p e ra tu u r aan het W -o p p e rv la k g ea d so rb ee rd w o rd en en d a a rv a n de uittreepoten- tiaal verlagen, v erdam pen bij stijgende te m p e ra tu u r in mindere of m eerdere m ate, zo d at men tenslotte alle C s ionen w e e r kw ijt is. B e e k e r [5] heeft dit onderzoek voortgezet en b ep aald , hoe de verandering van de u ittre e p o te n tia a l m et de b ezettin g sg raad van het o p p erv lak varieert.

2.5.2. A d so rp tie van B a a an W . H e t is vooral B e c k e r [6]

gew eest, die deze ad so rp tie heeft onderzocht. D e dam p d ru k van Ba is bij k a m e rte m p e ra tu u r veel kleiner dan die van Cs, zo d at de bedekking van de W - d r a a d m oest gebeuren door van een B a-bron h et m etaal bij hogere te m p e ra tu u r n a a r de d ra a d te verdam pen. D e verschijnselen, die gevonden w erden, v e r

toonden veel overeenkom st m et die, w elke de ad so rp tie van C s te zien gaf. D e u ittre e p o te n tia a l d a a lt bij toenem ende bedekking van 4,5 V to t 2,1 V.

2.5.3. A d so rp tie van Th aan W . A an het W , d a t voor de d ra d e n van gloeilampen w o rd t gebruikt, w o rd t T h 0 2 toegevoegd om b etere rekristallisatie-eigenschappen te krijgen. H e t bleek L a n g m u i r [7] nu, d a t hij als deze d rad en gegloeid w erd en bij een te m p e ra tu u r, die boven 2ÓOO° K lag, W kon krijgen, d a t een lagere u ittre e p o te n tia a l h ad dan 4,5 V . H e t ThO._, w o rd t bij die te m p e ra tu re n door h e t W gereduceerd en het Th diffundeert n a a r het oppervlak.

H e tb lijk t echter d a t bij tem p e ra tu re n tussen 2300° K en 2ÓOO° K de verdam pingssnelheid van het T h zo groot is, d a t het o p p erv lak niet voldoende b e d e k t blijft. Bij te m p e ra tu re n tussen 2000° K en 2300° K is de verdam ping nog niet hinderlijk en de diffu

sie van Th uit h et inw endige n a a r h e t o p p e rv lak g roo t genoeg.

In dit gebied k an men de d r a a d dus activeren. M e n p a s t de gethorieerde w o lfra m d ra a d v a a k toe bij nog lagere te m p e ra turen, om dat d a a r m et de verkregen u ittre e p o te n tia a l van 2,7 V al een zeer goede electronenem issie mogelijk is.

2.5.4. A d so rp tie van O aan W . Als voorbeeld van de a d sorptie van negatieve ionen k an dienen de ad so rp tie van O a an W . G loeit men een W d ra a d in 0 2 van lage d ru k ( ~ lO~6mm) bij niet te hoge te m p e ra tu u r ( ~ 1400° K), d an neem t men een sterke stijging van de u ittre e p o ten tia a l w a a r. D eze k an gemak-

(23)

Thermische emissie 289

kelijk enige V o lts b ed rag en en het re s u lta a t is w a t de richting van de veran d erin g b e tre ft in overeenstem m ing m et de v e r

wachting. E c h te r ook de absolute grootte blijkt goed overeen te komen m et w a t de beschouw ing over de dipoolw erking doet v e rw ach ten [8].

2.6 W ij komen nu to t de b ean tw o o rd in g van de vraag, hoe groot h e t a a n t a l e l e c t r o n e n is, d a t uitgezonden w o rd t, als de u ittre e p o ten tia a l bekend is.

H e t v erb an d tussen de stroom, die een electronen em itterende stof levert, en de u ittre e p o te n tia a l w o r d t gegeven door de fo r

mule van R i c h a r d s o n :

E (p

T A rT~' ^ 1 I — A 0 o F e

2 m m k 2 met A 0 — & . ---ö----

h

0 = o p pervlak van h et em itterend m etaal

e = lading van h et electron op — u ittre e p o te n tia a l

k — constante van B o i t z m a n n T = absolute te m p e ra tu u r

G = bezettingsgraad, voor de m eeste toegepaste m etalen = 2 m = m assa van het electron

h = constante van P 1 a n c k.

E en afleiding van deze uitdrukking zal hier niet w o rd en ge

geven, men k an deze vinden in verschillende handboeken.

Z oals men ziet is de invloed van de te m p e ra tu u r zeer sterk, in hoofdzaak door de exponentiële factor. Als voorbeeld zijn in tab el I de bij e lk a a r behorende w a a rd e n van op en T gegeven voor h et verkrijgen van een stroom dichtheid van 0,1 A /c m2, m et A 0 = 120 ^Z/cnTgraad2.

cp (V) B 2 1.4 1.7

2,1

2.7 4.5

T (°K) 690 950795 115 0 1450 2310 T ab el I

(24)

290 A. Venema

Bij halfgeleiders krijgt men een v e rb a n d tussen I en T> d a t gegeven w o rd t door dezelfde uitdrukking (7), m a a r de op heeft d a a r een w a t an d ere betekenis. D a a r in deze v o o rd ra c h t niet op h et emissie- en geleidingsmechanisme van de oxyde k ath o d e zal w o rd e n ingegaan, zal hier over deze an d ere betekenis van op niets w o rd e n gezegd.

2.7. O p de verschillende wijzen, w elke ons te r beschikking sta a n om de u ittre e p o te n tia a l te m e t e n , zal niet v er w o rd en ingegaan. D e m eest voor de hand liggende is b lijk b aar de m e

ting van de emissie in afhankelijkheid van de tem p eratu u r, dus m et behulp van de formule van R i c h a r d s o n . Z e t men

uit tegen I

T dan geeft de helling v an de verkregen rechte direct de w a a rd e van <p. H o e eenvoudig deze meting in principe ook is, practisch zijn er nog al w a t voetangels en klemmen. D e belangrijkste is w el de invloed, w elke de m eet

opstelling, dus h e t geheel v an anode en an d ere onderdelen, op de emissie k an hebben. H e t electro n en b o m b ard em en t van de anode v ero o rzaak t, indien deze electrode niet u ite rst zorgvuldig is ontgast, productie van m eestal de k ath o d e vergiftigende b e standdelen, zo d at dus de emissie w o r d t verkleind. D a a r n a a s t is h et betrekkelijk kleine tem p eratu u rg eb ied , d a t k an w o rd en benut, een ernstige handicap voor het bereiken van de gew enste nauw keurigheid. V e r d e r krijgt men nog een moeilijkheid als de op afhankelijk is v an de tem p e ra tu u r. In eerste b enadering zal men d an s te lle n :

<P = (Po + a T

en men ziet nu gemakkelijk, d a t w a t uit de helling van de

I I

rechte log — g ■ tegen — v erk reg en w o rd t, de w a a rd e is van 9V H oe groot de w a a rd e van <p dan is bij een bep aald e tem p e

ra tu u r blijft, w a n n e e r men geen w a a rd e k iest voor A 0 en niet h et gebruikte o p p erv lak b e p a a ld is, onbekend.

3, In de techniek toe ge paste emitterende stoffen

A ansluitend op deze inleiding over h et w ezen van de electronenem issie en vóór de bijzondere o n d e rw erp e n n a d e r zullen w o rd en besproken, zullen als overgang de in de practijk to e gepaste em itterende stoffen k o rt b eh an d eld w orden.

(25)

Thermische emissie 291

3.1. A ard alk alio x y d en . D eze vorm en de b estan d d elen van de oxyde kathoden. M e e s ta l gebruikt men een eqm m olair mengsel van B a O en S r O , ook vindt nog al eens toevoeging van w a t C a O p laats. Bij de productie van deze k ath o d en g a a t men uit van de carbonaten, die m eestal door een spuitproces als een een laag van 25«—75 [jl dikte op een nikkelen buisje w o rd en aan g eb rach t. D it nikkel m oet w a t de zuiverheid b etreft, a an bepaalde v o o rw a a rd e n voldoen. D o o r verhitting w o rd en de carb o n aten to t oxyden ontleed, w a a r n a de k ath o d e nog niet als em itterend elem ent geschikt is. B r volgt nu een activerings- proces, d a t b e s ta a t uit h et verhogen van de te m p e ra tu u r to t ongeveer 1250 °K, terw ijl tegelijk een electrische spanning tussen de k ath o d e en een andere electrode w o rd t aangelegd om to t stroom doorgang d oor de k ath o d e te komen. M e n neem t nu w a a r, d a t de emissie langzaam toeneem t en dan na enige tijd co n stan t w o rd t. Vergiftigingsverschijnselen door gasafgifte van onderdelen in de buis tre d en hier ook bij op. D e te m p e ra tu u r kan tenslotte w e e r w o rd en v erlaag d en de k ath o d e is, eventueel na nog enig naactiveren voor het gebruik gereed. D e w erk tem p e- ra tu u r van de k a th o d e n is ongeveer 1000 °K. D e uittreepoten- tia a l b e d ra a g t bij deze te m p e ra tu u r ongeveer 1,5 V en de stroom, die men bij de w e rk tem p e ra tu u rc o n tin u zou kunnen trekken, als geen storende effecten o p trad en , zou zijn 5 — 4 A cm2. H e t blijkt ech ter d a t men zo hoog nooit k an komen. D it is toe te schrijven aan te sterke verw arm ing van de oxyd elaag bij deze stroom, tengevolge van zijn inwendige w e e rstan d , w a a rd o o r o v erv er

hitting en vonken o p tred en en de laag vernield w o rdt. D e grootste stroom dichtheid, die men in de practijk continu mag toelaten, stelt men m eestal op 0,5 A /cm 2. V in d t de belasting niet continu, m aar pulserend p laats, zo d at m a a r een klein deel van de totale tijd stroom g etro k k en w o rd t, d an k an de stro o m dichtheid to t enige tientallen A /cm 2 w o rd en opgevoerd. M a a r dan loopt men ook onder die om standigheden vast.

O n d e r invloed van verschillende gassen, w a a ro n d e r zuurstof en w a te rd a m p , k a n de emissie ste rk dalen. D e v erg iltigb aarh eid van de oxydek ath o d e is groot. In buizen, die veel m etaal b e v a tte n en slecht o n tg ast kunnen w orden, geven o x y d ek ath o d en gauw moeilijk

heden, vooral w a n n e er hoge spanningen w o rd en toegepast. E en a n d e r b e z w a a r is nog d a t de verdam pingsproducten van de kath o d e roosters en anode to t goede em itterende electroden kunnen maken, hetgeen vooral in zendbuizen zeer ongew enst is. T enslotte is de o x y delaag ook niet goed b e sta n d tegen sterke electrostatische velden.

(26)

292 A. Venema

3.2. W o lfra a m m et B a en O bedekking. M en v a t de k a thoden die hiervan gebruik m aken wel sam en onder de naam

„dispenser” k ath o d en [9]. D eze zullen onder 6 uitvoerig b e sproken w orden. Z e zijn gekenm erkt door een hogere u ittre e potentiaal, w a a rd o o r hogere te m p e ra tu re n v ereist zijn. H e t voordeel van deze k ath o d en is, d a t zij m etallisch zijn. D e blij

vende vergiftigbaarheid is gering. E en voorbeeld van een „dis

p e n se r” k ath o d e is de L k ath o d e, beschreven door L e m m e n s , J a n s e n en L o o s j e s [10].

3.3. W o lfra a m m et Th bedekking. In 2.5.3. is het principe van deze em itterende stof al behandeld. D e u ittreep o ten tiaal ligt w e e r hoger d an van de vorige groep en de w e rk tem p e ra - tu u r is dus ook hoger. E r kunnen, d an k zij de m etallische eigen

schappen grote stroom dichtheden woorden geleverd. D e vergiftig

b a a rh e id is w e e r vrij groot, m a a r de k ath o d e k an opnieuw door een geschikte w arm teb eh an d elin g geactiveerd w orden. In zendbuizen, w a a r vrij grote strom en lopen, en hoge spanningen o p treden, w o rd e n deze gethorieerde w o lfraam k ath o d en veel to e gepast.

3.4. W o lfra a m . H ie r is de u ittre e p o te n tia a l nog w e e r hoger, dus ook de w e rk te m p e ra tu u r. De strom en, die geleverd kunnen w o rd en zijn groot, de vergiftigbaarheid is gering en de wol- fra a m d ra a d is goed b e sta n d tegen hoge veld sterk ten . Ionen m et grote snelheid, die bij de gethorieerde d ra a d het thorium kunnen w egslaan, hebben hier geen invloed. In zend- en röntgenbuizen vindt d aaro m de w o lfraam k ath o d e toepassing.

3.5. In fig. 2 zijn w eergegeven de e m i s s i e - e i g e n s c h a p p e n van de hier genoemde kathoden. D e fi guur is ontleend a a n het onder [10] aangeh aald e artikel. M e t de stippellijnen zijn aa n g e geven de hoogste tem p eratu ren , die men mag to elaten om een levensduur van enige honderden uren te krijgen. Bij de oxyde- k ath o d e k an de bij deze te m p e ra tu u r behorende stroom alleen bij pulsemissie g etrokken w orden. Bij continu belasting mag, zoals reeds gezegd is, hoogstens ongeveer 0,5 A/crrr getrokken w orden.

V o o r een a a n ta l toepassingen kan het therm ische rendem ent van de k ath o d e van belang zijn. M e n v e r s ta a t hieronder de m axim aal te em itteren stroom in am pères p e r w a t t gloeistroom- vermogen. O m d a t het deel van het gloeistroom verm ogen d a t

(27)

Thermische emissie 293

1oo 1o

lo

i

)o

io

1 o -t

Fig. 2.

Verzaciigingsemissie als functie van de te m p e ra tu u r voor vier k ath o d ety p o n

door geleiding door de steu n d rad en verloren g a a t sterk van de buisconstructie zal afhangen, vergelijkt men de k athoden w el met verw aarlozing van de w arm teafv o er. M e n k an dan spreken van het theoretische therm ische rendem ent. H ierin spelen dan alleen de emissie- en stralingseigenschappen van de k ath o d en een rol. In fig. 3 is dit theoretische therm ische rendem ent in a f

hankelijkheid van de stroom dichtheid voor dezelfde vier ty p en k ath o d en w e e rg e geven. O o k deze fi

guur is ontleend aan het onder [10] a a n gehaalde artikel.

M e n ziet d a t de o x y d ek ath o d e b o venaan s ta a t en voor kleine stro o m dichtheden is deze dus te verkiezen.

Bij grote stro o m dichtheden w o rd t de to e sta n d inge

w ikkelder, d o o rd a t verw arm ing in de o xydelaag en a f

koeling tengevolge van de emissie op-

O x y

/ /

K j - T h

/

Y

.5 -2

10 ¹⁰ ^{1 0} ¹⁰⁰ 1C0O

'/ c o 1

Fig. 3

T heoretisch therm isch ren d em en t als functie van de verzadigingsem issie voor vier k a th o d e ty p e n

(28)

294 A. Venema

tre ed t. E en volledige discussie zou hier te ver voeren, zodat zij verw ezen n a a r h e t a rtik el [10].

4. Levensduurproblemen bij oxydekathoden

V o o r kleine strom en, die in radioontvangbuizen voorkomen, is de o x y d ek ath o d e h et m eest aangew ezen. E én van de problem en, die de la a ts te ja re n de a a n d a c h t g ev raag d hebben, is de levens

d u u r van deze k ath o d e. In v e rste rk e rs, die m et de k ab el op de zeebodem w o rd e n gelegd, w e n st men toch w el een levensduur van de buizen van enige tientallen jaren. W a n n e e r men afziet van de uitval door gebrekkige m ontage, dan b e p a a lt de kath o d e de levensduur van de buis. H e t onderzoek, d a t de la a tste jaren door M e tso n en m ed ew erk ers [ ii] op h e t la b o rato riu m van het B ritse P o st Office is gedaan, heeft ons veel geleerd over enige d e r factoren, w elke de levensduur bepalen. D a t dit o n d e r

zoek niet zo gem akkelijk w as, sp re e k t w el h a a s t vanzelf. D a t daarbij soms eigenaardige ervarin g en w e rd en opgedaan, moge blijken uit het v o lg e n d e : E en b e p a a ld ty p e h.f. pentode w e rd do or drie verschillende fabrieken gem aakt. E en p ro ef toonde aan, d a t van de eerste fabriek alle onderzochte buizen 4000 uur leefden. E r w a s natuurlijk enige spreiding, m a a r deze w a s ge

ring. V a n de tw eed e fab riek begaven zich de buizen n a tijden, die v arieerd en van 1000 to t 10.000 uur. V a n de d erde fab riek ten slo tte leefden alle buizen 40.000 uur. D e rol, w elke h et productie-proces speelt, blijkt hieruit w el duidelijk. M a a r het w e rd nog moeilijker toen bleek, d a t van dezelfde leverancier een b ep aald e charge een levensduur h a d van 20.000 uur, t e r wijl van een andere, tw ee j a a r la te r gem aakt, de buizen h et reeds na 3000 u u r h ad d en opgegeven.

H e t is h e t beste de facto ren w elke van invloed zijn op de levensduur achtereenvolgens te bespreken.

4.1. V erd am p in g van B a O .

V an de oxyden, die aanw ezig zijn in de k ath o d e is, w a t de grootte d er verdam ping b etreft, B a O h et belangijkste. V olgens de metingen van C l a a s s e n en Ve e n e m a n s [1 2 ] b e d ra a g t bij 1000 °K de verdam ping 10 9 g/cm2 h. O p de k ath o d e is a a n wezig een hoeveelheid die m eestal ligt tu ssen 2.10 3 g/cm2 en

6.10 "g/cm 2. N u is 25 ja a r 2,2.10 uur, zo d at men ziet d a t men bij de te m p e ra tu u r van 1000 °K op ongeveer 25 ja a r k an re k e nen, voor het B a O v erd am p t zou zijn.

(29)

Thermische emissie 295

4.2. V erd am p in g van Ni.

D eze b e d ra a g t bij 1000 °K ongeveer 5.10 8 g/cm 2h, Zij is a a n zienlijk m eer dan die van B a O , w a a r tegenover s ta a t d a t de aanw ezige hoeveelheid N i zonder ernstige b e z w are n kan w o r

den aan g ep ast.

4.3. V erd am p in g van Ba.

Z oals al in 3.1 w e rd verm eld m oet het N i, w a a ro p de oxyden w o rd en aan g eb rach t, aan b ep aald e v o o rw a a rd e n voldoen.

D eze hebben betrek k in g op de hoeveelheid en de a a rd van de verontreinigingen die aanw ezig zijn. V o o r de emissie- en gelei- dingseigenschappen van de oxydelaag is de aanw ezigheid van een hoeveelheid vrij barium in h et k rista lro o ste r zeer belangrijk.

O m nu snel de hoeveelheid barium te verkrijgen kan men r e ducerende b estan d d elen aan h et nikkel toevoegen. M en kan hierbij denken a an M g, Al, Si, Ti, W . Is deze hoeveelheid ech ter te groot, d an krijgt men, nog afgezien van mogelijke an d ere storende effecten, een te grote hoeveelheid B a gevormd, die door verdam ping verdw ijnt. U it de hoeveelheid reducerende b estan d d elen in het norm aal gebruikte nikkel k a n men besluiten, d a t men 10'—20 ()/ 0 van de hoeveelheid b esch ik b aar B a en S r op deze wijze k an verliezen [H e]. Z o als nog zal blijken, is ook om andere redenen een te grote hoeveelheid reducerende elem enten ongew enst.

4.4. Invloed van gas.

H e t zijn vooral M e t s o n en m ed ew erk ers gew eest, die hier

a an a a n d a c h t hebben gewijd [11]. Z o als men w eet, kan men in een radiobuis w el altijd een electrode op negatieve p o ten tiaal t.o.v. de k ath o d e zetten en an d ere electroden positief, om op deze wijze positieve gasionen, die door stroom doorgang o n tsta a n te vangen en hun a a n ta l te meten. D eze ionenstroom kan als een m a a t voor de g asd ru k beschouw d w o rd en en het is dus mogelijk de d ru k in de buis gedurende zijn leven te vervolgen.

M en neem t dan m eestal w a a r, d a t de druk, die in h et begin nog niet zo erg laag is, in de loop van de tijd verm indert. D e tijdsintegraal van de d ru k geeft een indruk van de hoeveelheid gas die door de w erking van de gasbinder en door andere o o r

zaken is verdw enen.

H e t bleek nu, d a t er een zeer goede correlatie w as tussen de levensduur en de to tale hoeveelheid gas, die in de buis bij het begin aanw ezig w as gew eest.